Использование дифференциальных уравнений в частных производных для моделирования реальных процессов
Министерство общего и профессионального образования
Сочинский государственный университет туризма
и курортного дела
Педагогический институт
Математический факультет
Кафедра общей математики
ДИПЛОМНАЯ РАБОТА
Использование дифференциальных уравнений в частных производных для моделирования реальных процессов.
В
подпись
дневной формы обучения
Специальность 010100
„Математика”
Прокофьевой Я. К.
Студенческий билет № 95035
Н
подпись
техн. наук
Позин П.А.
Сочи, 2000 г.
СОДЕРЖАНИЕ
Введение………………………………………………………………………..……3
Глава 1. Уравнения гиперболического типа.
§1.1. Задачи, приводящие к уравнениям гиперболического типа..………………5
1.1.1. Уравнение колебаний струны..…………………………………………5
1.1.2. Уравнение электрических колебаний в проводах…….………………8
§1.2. Метод разделения переменных ……………………………………………..10
1.2.1. Уравнение свободных колебаний струны….…………………………10
Глава 2. Уравнения параболического типа.
§2.1. Задачи, приводящие к уравнениям параболического типа………………..17
2.1.1. Уравнение распространения тепла в стержне.……………………….17
2.1.2. Распространение тепла в пространстве.………………………………19
§2.2. Температурные волны.……………………………………………………….23
Глава 3. Моделирование с помощью дифференциальных уравнений в частных производных.
§3.1. Дифракция излучения на сферической частице……………………………29
Заключение………………………………………………………………………….40
Литература…………………………………………………………………………..41
ВВЕДЕНИЕ
Изучением дифференциальных уравнений в частных производных занимается математическая физика. Основы теории этих уравнений впервые были изложены в знаменитом «Интегральном исчислении» Л. Эйлера.
Классические уравнения математической физики являются линейными. Особенность линейных уравнений состоит в том, что если U и V – два решения, то функция U + V при любых постоянных и снова является решением. Это обстоятельство позволяет построить общее решение линейного дифференциального уравнения из фиксированного набора его элементарных решений и упрощает теорию этих уравнений.
Современная общая теория дифференциальных уравнений занимается главным образом линейными уравнениями и специальными классами нелинейных уравнений. Основным методом решения нелинейных дифференциальных уравнений в частных производных выступает численное интегрирование.
Круг вопросов математической физики тесно связан с изучением различных физических процессов. Сюда относятся явления, изучаемые в гидродинамике, теории упругости, электродинамике и т.д. Возникающие при этом математические задачи содержат много общих элементов и составляют предмет математической физики.
Постановка задач математической физики, будучи тесно связанной с изучением физических проблем, имеет свои специфические черты. Так, например, начальная и конечная стадии процесса носят качественно различный характер и требуют применения различных математических методов.
Круг вопросов, относящихся к математической физике, чрезвычайно широк. В данной работе рассматриваются задачи математической физики, приводящие к уравнениям с частными производными.
Расположение материала соответствует основным типам уравнений. Изучение каждого типа уравнений начинается с простейших физических задач, приводящих к уравнениям рассматриваемого типа.
Глава 1. УРАВНЕНИЯ ГИПЕРБОЛИЧЕСКОГО ТИПА
§1.1. Задачи, приводящие к уравнениям гиперболического типа.
Уравнения с частными производными 2-го порядка гиперболического типа наиболее часто встречаются в физических задачах, связанных с процессами колебаний. Простейшее уравнение гиперболического типа
называется волновым уравнением. К исследованию этого уравнения приводит рассмотрение процессов поперечных колебаний струны, продольных колебаний стержня, электрических колебаний в проводе, крутильных колебаний вала, колебаний газа и т.д.
1.1.1. Уравнение колебаний струны.
В математической физике под струной понимают гибкую, упругую нить. Напряжения, возникающие в струне в любой момент времени, направлены по касательной к ее профилю. Пусть струна длины в начальный момент направлена по отрезку оси Оx от 0 до . Предположим, что концы струны закреплены в точках . Если струну отклонить от ее первоначального положения, а потом предоставить самой себе или, не отклоняя струны, придать в начальный момент ее точкам некоторую скорость, или отклонить струну и придать ее точкам некоторую скорость, то точки струны будут совершать движения – говорят, что струна начнет колебаться. Задача заключается в определении формы струны в любой момент времени и определении закона движения каждой точки струны в зависимости от времени.
Будем рассматривать малые отклонения точек струны от начального положения. В силу этого можно предполагать, что движение точек струны происходит перпендикулярно оси Ox и в одной плоскости. При этом предположении процесс колебания струны описывается одной функцией , которая дает величину перемещения точки струны с абсциссой x в момент t.
u
M
M1
M2
x
0
x
x1
x2
Рис. 1.1.
Так как мы рассматриваем малые отклонения струны в плоскости , то будем предполагать, что длина элемента струны равняется ее проекции на ось Ox, т.е. .1 Также будем предполагать, что натяжение во всех точках струны одинаковое; обозначим его через Т.
Рассмотрим элемент струны .
M
x
x
0
Рис. 1.2.
На концах этого элемента, по касательным к струне, действуют силы Т. Пусть касательные образуют с осью Ox углы . Тогда проекция на ось Ou сил, действующих на элемент , будет равна . Так как угол мал, то можно положить , и мы будем иметь:
(здесь мы применили теорему Лагранжа к выражению, стоящему в квадратных скобках).
Чтобы получить уравнение движения, нужно внешние силы, приложенные к элементу, приравнять силе инерции. Пусть - линейная плотность струны. Тогда масса элемента струны будет . Ускорение элемента равно . Следовательно, по принципу Даламбера будем иметь:
.
Сокращая на и обозначая , получаем уравнение движения
. (1)
Это и есть волновое уравнение – уравнение колебаний струны. Для полного определения движения струны одного уравнения (1) недостаточно. Искомая функция должна удовлетворять еще граничным условиям, указывающим, что делается на концах струны , и начальным условиям, описывающим состояние струны в начальный момент (t = 0). Совокупность граничных и начальных условий называется краевыми условиями.
Пусть, например, как мы предполагали, концы струны при неподвижны. Тогда при любом t должны выполнятся равенства:
(2’)
(2’’)
Эти равенства являются граничными условиями для нашей задачи.
В начальный момент t = 0 струна имеет определенную форму, которую мы ей придали. Пусть эта форма определяется функцией f (x). Таким образом, должно быть
(3’)
Далее, в начальный момент должна быть задана скорость в каждой точке струны, которая определяется функцией . Таким образом, должно быть
(3’’)
Условия (3’) и (3’’) являются начальными условиями.
Замечание. В частности, может быть или . Если же и , то струна будет находится в покое, следовательно, .
1.1.2. Уравнение электрических колебаний в проводах.
Как указывалось выше, к уравнению (1) приводит и задача об электрических колебаниях в проводах. Электрический ток в проводе характеризуется величиной i (x, t) и напряжением v (x, t), которые зависят от координаты x точки провода и от времени t. Рассматривая элемент провода , можем написать, что падение напряжения на элементе равно . Это падение напряжения складывается из омического, равного , и индуктивного, равного . Итак,
(4)
где R и L – сопротивление и коэффициент индуктивности, рассчитанные на единицу длины провода. Знак минус взят потому, что ток течет в направлении, обратном возрастанию v. Сокращая на , получаем уравнение
(5)
Далее, разность токов, выходящего из элемента и входящего в него за время , будет
Она расходуется на зарядку элемента, равную , и на утечку через боковую поверхность провода вследствие несовершенства изоляции, равную (здесь А – коэффициент утечки). Приравнивая эти выражения и сокращая на , получим уравнение
(6)
Уравнения (5) и (6)принято называть телеграфными уравнениями.
Из системы уравнений (5) и (6) можно получить уравнение, содержащее только искомую функцию i (x, t), и уравнение, содержащее только искомую функцию v (x, t). Продифференцируем члены уравнения (6) по x; члены уравнения (5) продифференцируем по t и умножим их на С. Произведя вычитание, получим:
Подставляя в последнее уравнение выражение из уравнения (5), получим:
или
(7)
Аналогичным образом получается уравнение для определения v (x, t):
(8)
Если пренебречь утечкой через изоляцию и сопротивлением , то уравнения (7) и (8) переходят в волновые уравнения:
где обозначено: . Исходя из физических условий, формулируют граничные и начальные условия задачи.
§1.2. Метод разделения переменных.
1.2.1. Уравнение свободных колебаний струны.
Метод разделения переменных или метод Фурье, является одним из наиболее распространенных методов решения уравнений с частными производными. Изложение этого метода мы проведем для задачи о колебаниях струны, закрепленной на концах. Итак, будем искать решение уравнения
удовлетворяющее однородным граничным условиям
(9)
и начальным условиям
(10)
Уравнение (1) линейно и однородно, поэтому сумма частных решений также является решением этого уравнения. Имея достаточно большое число частных решений, можно попытаться при помощи суммирования их с некоторыми коэффициентами найти искомое решение.
Поставим основную вспомогательную задачу: найти решение уравнения
не равное тождественно нулю, удовлетворяющее однородным граничным условиям
(11)
и представимое в виде произведения
(12)
где X (x) – функция только переменного x, T (t) – функция только переменного t.
Подставляя предполагаемую форму решения (12) в уравнение (1), получим:
или, после деления на XT,
(13)
Чтобы функция (12) была решением уравнения (1), равенство (13) должно удовлетворяться тождественно, т. е. 0 ‹ х ‹ , t › 0. Правая часть равенства (13) является функцией только переменного t, а левая – только х. Фиксируя, например, некоторое значение х и меняя t (или наоборот), получим, что правая и левая части равенства (13) при изменении своих аргументов сохраняют постоянное значение
(14)
где – постоянная, которую для удобства последующих выкладок берем со знаком минус, ничего не предполагая при этом о ее знаке.
Из соотношения (14) получаем обыкновенные дифференциальные уравнения для определения функций X (x) и T (t)
(15)
(16)
Граничные условия (11) дают:
Отсюда следует, что функция X (x) должна удовлетворять дополнительным условиям:
X(0) = X() = 0, (17)
Так как иначе мы имели бы
в то время как задача состоит в нахождении нетривиального решения. Для функции T (t) в основной вспомогательной задаче никаких дополнительных условий нет.
Таким образом, в связи с нахождением функции X (x) мы приходим к простейшей задаче о собственных значениях: